Indefinite Probleme bei der Anderson-Lokalisierung Dissertation zur Erlangung des Grades eines Doktors der Naturwissenschaften der Fakultät für Mathematik an der Ruhr-Universität-Bochum von Ivan Veselić Bochum 2001
2 Abgabe der Dissertation 29. Januar 2001 Tag der Mündlichen Prüfung 2. März 2001 Vorsitzender des Prüfungsausschusses (Dekan): Erstgutachter: Zweitgutachter: Drittgutachter: Professor Dr. R. Verfürth Professor Dr. W. Kirsch Professor Dr. H. Dette Professor Dr. V. Enß, Rheinisch Westfälische Technische Hochschule Aachen
Zusammenfassung Für periodische Schrödinger-Operatoren auf L 2 (R d ) mit einem Anderson-artigen zufälligen Störpotential wird an inneren spektralen Kanten Lokalisierung bewiesen, d.h. die Existenz von reinem Punktspektrum. Erstmalig kann dabei auf ein spezielles Abfallverhalten der Dichte der Kopplungskonstanten nahe ihrer Extremalwerte verzichtet werden. Diese Voraussetzung bei früheren Resultaten ist technischer Art und ohne physikalische Motivation. Die betrachteten spektralen Kanten des ungestörten, periodischen Operators müssen Floquet-regulär sein. Dies ist eine generische Eigenschaft von periodischen Schrödinger-Operatoren und von Physikern allgemein angenommen. Desweiteren untersuchen wir die spektralen Eigenschaften von Modellen von Anderson-Typ mit Einzelplatzpotentialen, die das Vorzeichen wechseln. Unter gewissen weiteren Annahmen an das Potential beweisen wir die Existenz der Zustandsdichte und ein Resultat zur Lokalisierung. 3
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Inhaltsverzeichnis Zusammenfassung 3 0 Überblick 7 1 Zufällige Schrödinger-Operatoren 9 1.1 Physikalischer Hintergrund..................... 9 1.2 Das Legierungs-Modell........................ 11 1.3 Mathematische Grundlagen..................... 12 1.3.1 Einführung und Notation.................. 12 1.3.2 Selbstadjungierte Operatoren auf L 2............ 14 1.3.3 Randbedingungen...................... 16 1.3.4 Selbstmittelnde Größen................... 17 2 Resultate zur Lokalisierung 21 2.1 Neue Resultate............................ 21 2.2 Allgemeine Theoreme........................ 30 2.3 Bisherige Resultate zur Lokalisierung................ 40 3 Lokalisierung an spektralen Kanten 43 3.1 Lifschitz-Tails............................. 44 3.2 Darlegung der Problematik..................... 44 3.3 Floquet-Theorie............................ 48 3.4 Funktionalkalkül mit fast analytischen Funktionen.............................. 51 3.5 Approximierte charakteristische Funktion mit minimaler Ableitung......................... 53 3.6 Approximations-Lemma für die integrierte Zustandsdichte.... 56 3.7 Eigenwerte nahe der spektralen Kante sind selten......... 67 4 Wegner-Abschätzung für indefinite Potentiale 71 4.1 Darlegung der Problematik..................... 71 5
6 INHALTSVERZEICHNIS 4.2 Vorbereitende Abschätzungen.................... 79 4.3 Spektrale Mittelung......................... 82 4.4 Transformation der Zufallsvariablen................ 84 4.5 Abschätzung der Dichte....................... 86 4.5.1 Differenzierbare Dichten................... 88 4.5.2 Grenzfälle........................... 90 4.5.3 Gleichverteilung....................... 92 4.5.4 Berechnung des Volumens eines verallgemeinerten Parallelepipeds........................... 100 4.6 Stetigkeit der integrierten Zustandsdichte............. 103 4.6.1 Legierungs-Modell...................... 104 4.6.2 Anderson-Modell....................... 105 4.6.3 Korrelierte Kopplungskonstanten.............. 105 4.6.4 Thermodynamischer Limes................. 106 5 Lokalisierung für Potentiale mit kleinem negativen Anteil 109 5.1 Lokalisierung am Infimum des Spektrums............. 109 5.2 Lokalisierung an inneren Spektralkanten.............. 118 6 Diskussion der Resultate und Ausblick 121 6.1 Naheliegende Verallgemeinerungen................. 121 6.2 Übertragung der Methoden auf ähnliche Fragestellungen..... 123 Literaturverzeichnis 125 Symbol- und Stichwortverzeichnis 135
Kapitel 0 Überblick Die Anderson-Lokalisierung, auch exponentielle Lokalisierung genannt, ist seit mehreren Jahrzehnten ein reges Forschungsgebiet, sowohl der Physik als auch der Mathematik. Ziel ist es dabei zu untersuchen, ob ein zufälliger Schrödinger- Operator in gewissen Energiebereichen reines Punktspektrum aufweist. Während grundlegende Techniken zu Verfügung stehen, mit denen man Lokalisierungs- Aussagen auch mathematisch rigoros beweisen kann, ist ihre Anwendung an spezielle technische Voraussetzungen geknüpft. Wir beschäftigen uns mit dem am besten untersuchten Modell, dem Schrödinger-Operator mit Legierungs-Potential. Selbst bei diesem ist jedoch der Lokalisierungs-Beweis von einer Vielzahl von Annahmen abhängig. So ist bisher das Spektrum des Operators nur in einer Umgebung seines unteren Randes eingehend untersucht worden. Desweiteren setzen fast alle Arbeiten ein festes, meist positives, Vorzeichen des Legierungs-Potentials voraus. Gemeinsam ist diesen Voraussetzungen, daß sie eine Vereinfachung der störungstheoretischen Methoden zur Folge haben, die man bei der Untersuchung des Schrödinger- Operators einsetzt. Durch die Annahmen ist die Positivität bzw. monotone Abhängigkeit vom Parameter gewisser Hilfs-Operatoren gewährleistet. In dieser Arbeit beschäftigen wir uns mit dem Lokalisierungs-Problem in Situationen, wo bei der störungstheoretischen Untersuchung der zufälligen Operatoren indefinite Probleme auftauchen. Dies ist zum einen der Fall, falls das Legierungs-Potential genauer: die Einzelplatz-Potentiale, aus denen es zusammengesetzt ist positive und negative Werte annimmt. Zum anderen trifft man bei der Analyse von spektralen Eigenschaften von Energiebereichen in der Nähe einer inneren spektralen Lücke auf ähnliche indefinite Problemstellungen. Der Aufbau der Arbeit ist wie folgt: im ersten Kapitel erfolgt eine Einführung in die physikalischen und mathematischen Aspekte von zufälligen Schrödinger- Operatoren. Literaturhinweise, die die benötigten mathematischen Vorkennt- 7
8 Kapitel 0. Überblick nisse betreffen, findet man zu Anfang von Abschnitt 1.3.1. In Kapitel 2 formulieren wir die neuen Ergebnisse dieser Arbeit und stellen sie in Zusammenhang mit abstrakten Lokalisierungs-Theoremen, mit der Multiskalen-Analyse und mit früheren Resultaten bei ähnlichen Modellen. Speziell in Abschnitt 2.3 findet man einen (unvollständigen) Überblick über die mathematischen Ergebnisse zur Anderson-Lokalisierung. Die Kapitel 3 bis 5 bilden das Herzstück der Arbeit. Sie enthalten die Beweise der in Abschnitt 2.1 vorgestellten Resultate. Kapitel 3 beschäftigt sich mit der Lokalisierungs-Problem an inneren, Floquet-regulären spektralen Kanten. In Kapitel 4 wird ein Wegner-Lemma für Legierungs-Modelle mit indefiniten Einzelplatz-Potentialen bewiesen. Kapitel 5 zeigt, daß aus den Ergebnissen des vorhergehende Kapitels unter gewissen Annahmen exponentielle Lokalisierung folgt. Zu Anfang jedes Kapitels erfolgt eine Darstellung der Ideen und verwendeten Techniken, sowie eventuell ein Vergleich mit den Methoden anderer Autoren. In Kapitel 6 werden mögliche Verallgemeinerungen der Resultate angesprochen. Wir erwähnen andere Modelle, bei denen die hier entwickelte Sichtweise zwar keine Beweise, aber zumindest Lösungsansätze liefert.
Kapitel 1 Zufällige Schrödinger-Operatoren 1.1 Physikalischer Hintergrund Die in der vorliegen Arbeit untersuchten Schrödinger-Operatoren entstammen der quantenmechanischen Theorie der Festkörper. Sie beschreiben die Bewegung von Elektronen in einem (ungeordneten) Medium. Um zu einem mathematisch handhabbaren Modell zu kommen, müssen wir einige physikalisch rechtfertigbare Näherungen vornehmen. Wir wollen die Bewegung von Elektronen in einem Festkörper untersuchen. Da die Atomkerne um einige Größenordnungen größere Massen haben, kann man gemäß der Born-Oppenheimer- oder adiabatischen Näherung annehmen, daß auf der für die Elektonenbewegung relevanten Zeitskala die Kerne ruhen. Der resultierende Schrödinger-Operator ist die Summe der kinetischen Energie der Elektronen, ihrer Wechselwirkung untereinander und des äußeren Potentials, welches von den statischen Kernen herrührt. Wegen seines Ursprungs aus dem Korrespondenzprinzip nennen wir ihn auch (quantenmechanischer) Hamilton-Operator. Die Wechselwirkung der Elektronen koppelt die Bewegungsgleichungen der einzelnen Elektronen aneinander. Wegen ihrer großen Anzahl die Anzahl der Atome in einem makroskopischen Festkörper ist von der Größenordnung 10 23 ist dieses Gleichungssystem mathematisch nicht zugänglich, zumindest wenn man das dynamische Verhalten der Elektronen untersuchen will. Deshalb vernachlässigen wir die Wechselwirkung der Elektronen untereinander und ersetzen sie durch ein mittleres äußeres Potential, welches ein einzelnes Elektron aufgrund der umgebenden Elektronenwolke spürt. Durch diese Approximation werden die Bewegungsgleichungen entkoppelt und wir gelangen zu der sogenannten Ein-Elektron-Näherung. 9
10 Kapitel 1. Zufällige Schrödinger-Operatoren Da wir uns nicht für spezielle Oberflächeneffekte, sondern für die Transporteigenschaften des Bulk-Festkörpers von makroskopischen Ausmaßen interessieren, nehmen wir den Konfigurationsraum als unbeschränkt an. Anders gesagt, das Elektron kann sich im gesamten Raum aufhalten und ist in seiner Bewegung nicht a priori auf auf eine Teilmenge beschränkt. Dadurch gelangen wir zu einem Operator, dessen spektrale Eigenschaften in einer qualitativen Weise die Transporteigenschaften des betrachteten Materials beschreiben. 1 Der entsprechende Schrödinger-Operator setzt sich aus dem negativen Laplace-Operator, welcher der kinetischen Energie entspricht, und dem Potential zusammen. Wir nehmen an, daß der letztere Term aus einem periodischen und einem zufälligen Anteil besteht. Ein periodisches Potential entspricht einem idealen Kristall. Der entsprechende quantenmechanische Hamilton-Operator besitzt rein absolutstetiges Spektrum, welches in Bändern angeordnet ist. Dies bedeutet, daß sich Elektronen mit Energien aus einem dieser Bänder durch das periodische Medium ausbreiten können und weist auf eine gute elektrische und thermale Leitfähigkeit des betrachteten Materials hin. In der Realität weisen Materialien keine perfekte kristalline Struktur auf; Versetzungen des Gitters oder Unreinheiten machen das Material ungeordnet. Daher muß man bei der Untersuchung des Schrödinger-Operators die zufällige Störung einbeziehen. Zudem werden reine Materialien in industriellen Verfahren mit Fremdatomen dotiert, um ihre Leitungsfähigkeit zu ändern. Um diese Änderung zu verstehen, gilt es die unterschiedliche Dynamik zu untersuchen, die von einem zufälligen Hamilton-Operator im Gegensatz zu einem periodischen erzeugt wird. Die Theorie der ungeordneten Festkörper geht auf Untersuchungen von Anderson, Mott und Lifschitz aus den fünfziger und sechziger Jahren zurück, siehe z.b. den Artikel [And58] oder den Sammelband [Lif85]. Demnach weisen Elektronen in einem zufälligen System ein anderes dynamisches Verhalten auf als in dem periodischen Gegenstück. Bei Energien nahe der Ränder des Spektrums und bei genügend starker Unordnung sollte sich das Elektron in einem endlichen, makroskopisch kleinem Bereich aufhalten. Dieses Phänomen nennt man Anderson-Lokalisierung. Es ist ein wesentlich diffizileres Ergebnis als z.b. die Existenz von gebundenen Zuständen beim quantenmechanischen Harmonischen Oszillator, wo das Potential im Unendlichen gegen + strebt. Bei ungeordneten Medien fluktuiert das Potential im gesamten Raum zwischen großen und kleinen Werten. 1 So stellt das RAGE-Theorem [RS79] den Spektraltyp des Schrödinger-Operators in Zusammenhang mit den dynamischen Eigenschaften des entsprechenden quantenmechanischen Systems.
1.2. Das Legierungs-Modell 11 Einen Überblick über die Entwicklung des Forschungsgebiets vom Standpunkt der Physik kann man in [BBEE + 84, ES84, LGP88] gewinnen. 1.2 Das Legierungs-Modell Ein Legierungs-Modell ist der Schrödinger-Operator H ω := H 0 + V ω (1.1) := + V 0 + V ω auf einer geeigneten Teilmenge des L 2 (R d ). Dabei ist der negative Laplace- Operator, V 0 ein periodisches Potential mit der Eigenschaft V 0 (x + e i ) = V 0 (x) für alle Vektoren e i, i = 1,..., d aus der Standard-Basis des R d und V ω (x) := ω k u(x k) (1.2) k Z d ein Legierungs-Potential. Die ω k, k Z d sind identisch verteilte Zufallsvariablen, die wir Kopplungskonstanten nennen. Wir nehmen durchweg an, daß diese Zufallsvariablen beschränkt sind und eine beschränkte Dichte f besitzen, obwohl auch in allgemeineren Fällen interessante Fragestellungen und mathematische Resultate existieren, vgl. z.b. [KM82c, Klo95c, HMLW00]. Falls man µ(a) = A f(x)dx setzt, kann man die Folge ω := {ω k} k Z d als Element des Wahrscheinlichkeitsraumes (Ω, F, P) auffassen. Hierbei ist Ω = [suppf] Zd, P := µ (1.3) Z d und F die σ-algebra, die sich aus Zd B(R) ergibt. Die Funktion u wird Einzelplatz-Potential genannt. Damit der Ausdruck (1.2) Sinn macht, sollte u im Unendlichen genügend schnell abfallen. Für unsere Zwecke genügt es, wenn wir lokal integrierbare u mit kompakten Träger oder mit exponentiellem Abfall im Unendlichen betrachten. Der Name des Legierungs-Potentials erklärt sich folgendermaßen. Auf den Gitterpunkten von Z d sind Atome bzw. Atomrümpfe angeordnet. Alle erzeugen das gleiche Einzelplatz-Potential u, koppeln jedoch mit unterschiedlicher Stärke an das Elektron. Deshalb sind die einzelnen u(x k) mit einem zufälligem Vorfaktor versehen, der z.b. für die Kernladungszahl der verschiedenen Atomarten im Gitter stehen kann. 2 Das periodische Potential trägt u.a. approximativ der 2 Man könnte auch zulassen, daß die Kerne zufällig zu den Gitterpunkten verschoben sind. Dies führt zu dem random displacement model [Klo93, CH94, Zen99].
12 Kapitel 1. Zufällige Schrödinger-Operatoren Wechselwirkung zwischen dem einzelnen Elektron, das wir betrachten, und der umgebenden Elektronenwolke Rechnung. Wie bereits erwähnt ist bei einem periodischen Operator H 0 das Spektrum in Bändern angeordnet. In vielen Fällen wird dies auch bei dem Spektrum σ(h ω ) des Legierungs-Modells der Fall sein [KM82c]. Desweiteren kann man oft einen Randpunkt des Spektrums von H ω als Perturbation eines Randes von σ(h 0 ) identifizieren, vgl. [KM82c] und Abschnitt 2 von [KSS98b]. Während also das Spektrum als Menge beim periodischen Operator und beim Legierungs-Modell eine ähnliche Struktur aufweist, können sich dessen maßtheoretische Eigenschaften drastisch unterscheiden. Periodische Schrödinger- Operatoren weisen rein absolutstetiges Spektrum auf, während zufällige in einigen Energiebereichen reines Punktspektrum besitzen, wie dem Überblick in Abschnitt 2.3 zu entnehmen ist. Häufig werden wir Eigenschaften antreffen, die allen Elementen der Familie {V ω, ω Ω} gemeinsam sind, und nur vom Einzelplatz-Potential und der Dichte der zufälligen Kopplungskonstanten abhängen. Das Paar (u, f) L p (R d ) L 0 (R) beschreibt in diesem Fall sämtliche relevanten Eigenschaften von {V ω, ω Ω}. Das diskrete Analogon des Legierungs-Modells heißt Anderson-Modell, agiert auf Folgen aus l 2 (Z d ) und ist durch h ω := h 0 + v ω (1.4) gegeben. Dabei ist h 0 der diskrete Laplace-Operator oder finite Differenzen- Operator zweiter Ordnung [h 0 f] n = 2d f n m n =1 f m für f l 2 (Z d ), n Z d und v ω der Multiplikations-Operator mit der zufälligen Folge ω k, k Z d : [v ω f] n := ω n f n. Historisch gesehen ist dieses Modell viel früher untersucht worden als sein kontinuierliches Pendant auf L 2 (R d ) [And58, FS83]. Falls wir sowohl das diskrete als auch des kontinuierliche Modell im Sinn haben, sprechen wir von Andersonartigen Modellen oder von Modellen vom Anderson-Typ. 1.3 Mathematische Grundlagen 1.3.1 Einführung und Notation In diesem Unterabschnitt stellen wir einige funktionalanalytische Resultate bereit und nutzen dies, um die Notation festzulegen. Dabei werden grundlegende
1.3. Mathematische Grundlagen 13 Kenntnise der Funktionalanalysis vorausgesetzt. Eine systematische Darstellung dieses mathematischen Gebietes findet man in den Büchern von Werner [Wer95], Weidmann [Wei80] oder Reed und Simon [RS80]. Die Bücher sind hierbei der steigenden Komplexität nach aufgeführt. Der interessierte Leser wird bemerken, daß wir in der vorliegenden Arbeit oft auf die anderen Bände [RS75, RS78, RS79] von Reed und Simon zurückgreifen. Zusammen mit [Sim71, Sim79, Sim82, CFKS87] ist diese Reihe eine Darstellung der Theorie der Schrödinger-Operatoren, in der der Leser Themen und Resultate nachlesen kann, die aus Platzgründen in dieser Arbeit knapp gehalten sind. Als Lehrbuchtexte speziell für zufällige Schrödinger-Operatoren seien [Kir89, CL90, PF92, Fis96, Sto] empfohlen. Die Arbeiten [Skr87, Kar97] widmen sich der Untersuchnug von periodischen Schrödinger-Operatoren. Um die Verbindung zur Physik wiederherzustellen sei auf die Bände [GP90, GP91] verwiesen, die sich in den Themen an konkreten physikalischen Problemen und explizit lösbaren Aufgaben orientieren, aber an mathematischer Strenge Nichts zu wünschen übrig lassen. Bei einem Z d -periodischen Potential enthalten die Funktionswerte auf einer Einheitszelle die Information über das gesamte Potential. Dies und die Technik der Multiskalen-Analyse erfordern eine abkürzende Notation für Würfel im R d. Wir bezeichen: Λ L := {y R d y < L/2}, L > 0 (1.5) und Λ + x := {y + x y Λ}. (1.6) Dabei fassen wir je nach Bedarf Λ als offene oder abgeschlossene Menge auf. So ist z.b. bei der Definition von Funktionenräumen C (Λ), W 2,2 (Λ) usw. stets der Würfel ohne Rand gemeint. Die Menge der Gitterpunkte innerhalb von Λ bezeichnen wir mit Λ. Die charakteristische Funktion einer Menge M wird durch χ M dargestellt. Falls es sich bei M um einen Würfel handelt, benutzen wir eine abkürzende Notation. So steht χ L (x) = χ ΛL (x), L > 0 für die charakteristische Funktion des Würfels mit Kantenlänge L und χ k (x) = χ(x k), k R d für die Translation der charakteristischen Funktion des Einheitswürfels bei Null um den Vektor k. Dies sind generelle Konventionen. An den Stellen, wo Bedarf besteht, wird eine präzise Definition gegeben bzw. in Erinnerung gerufen. Mit
14 Kapitel 1. Zufällige Schrödinger-Operatoren [x] bezeichnen wir die Gauß-Klammer von x, mit 2N die Menge der geraden Zahlen und mit [x] 2 die größte gerade Zahl, die kleiner oder gleich x ist. Lin{a, b} bezeichnet die Lineare Hülle der Vektoren a und b. Für Ableitungen einer Funktion f : R d C benutzen wir die Schreibweise D i := x i und für höhere Ableitungen die Abkürzung D α := D α 1 1 Dα d d, α N d 0. Dann schreibt sich der Laplace-Operator als = d i=1 D2 i = D (2,...,2) und der Gradient als = (D 1,..., D d ). Falls die Funktion f nicht zweimal stetig differenzierbar ist, interpretieren wir die Ableitung im Distributionen- Sinne [Yos95]. Die meisten Operatoren, die wir betrachten, wirken auf einem Hilbertraum H. Den Hilbertraum der komplexwertigen, quadratintegrierbaren Funktionen bezüglich des Lebesguemaßes bezeichnen wir mit L 2 (X), wobei X = R d oder eine offene Teilmenge von R d ist. Die Sobolevräume schreiben wir folgendermaßen W k,p (X) := {f L p (X) D α f L p (X), α mit d α i k} (1.7) und die zugehörige Norm als W k,p (X) oder k,p, falls Mißverständnisse ausgeschlossen sind. C k bezeichnet den Raum der k-mal stetig differenzierbaren Funktionen, C0 den Raum der glatten Funktionen mit kompaktem Träger und C den Raum der stetigen Funktionen, die im Unendlichen verschwinden. Analog zu den L p -Räumen definiert man die lokalen L p -Räume. Eine Funktion ist Element aus L p loc, falls für jede kompakte Menge K Rd das Integral K f(x) p dx endlich ist. Sei Λ ein Würfel. Falls es eine Konstante C gibt mit Λ f(x + y) p dx < C für alle y R d, ist f gleichmäßig lokal L p -integrierbar und man schreibt f L p loc,unif. 1.3.2 Selbstadjungierte Operatoren auf L 2 Damit ein linearer Operator auf einem Hilbertraum eine quantenmechanische Observable darstellen kann, muß er selbstadjungiert sein. Dadurch ist einerseits gewährleistet, daß sein Spektrum und damit die möglichen Meßwerte der Observablen reell ist. Anderseits ist dann auch die vom Operator erzeugte Evolutionsgruppe unitär, welches dem quantenmechanischen Axiom der Teilchenerhaltung entspricht. Der Laplace-Operator auf L 2 (R d ) ist mit dem Sobolev-(Hilbert)raum W 2,2 (R d ) als Definitionsbereich selbstadjungiert. Von Kato eingeführte störungstheoretische Betrachtungen erlauben es, dieses Resultat auf den Fall auszudehnen, wo zu der kinetischen Energie ein Potential V addiert wird. Die Vektornorm von φ in einem Hilbertraum bezeichnen wir mit φ. Für die Operatornorm benutzen wir dasselbe Symbol. In Zusammenhängen, in den wir i=1
1.3. Mathematische Grundlagen 15 besonders betonen wollen, daß es sich um die Operatornorm handelt, schreiben wir. Theorem 1.3.1 (Kato-Rellich Theorem) Sei A selbstadjungiert auf D(A) H und B symmetrisch auf D(B) D(A). Falls a < 1 und b < existieren mit Bf a Af + b f f D(A) (1.8) dann ist A + B selbstadjungiert auf D(A). Definition 1.3.2 Einen Operator B der (1.8) erfüllt und damit implizit auch D(B) D(A) nennt man A-beschränkt mit relativer Schranke a. Kann sogar a > 0 beliebig klein gewählt werden, heißt B infinitesimal beschränkt bezüglich A oder A- infinitesimal beschränkt. Dies bedeutet nicht, daß a = 0 gewählt werden kann, denn für a 0 könnte b = b(a) divergieren. Falls B und C infinitesimale Störungen von A sind, dann ist auch C eine infinitesimale Störung von A+B. Der Satz von Kato-Rellich erlangt für Schrödinger- Operatoren seine volle Bedeutung, wenn man einfache Kriterien hat, wann ein Multiplikations-Operator V relativ -beschränkt ist. Für unsere Zwecke wird folgender Satz ausreichen [RS78]. Satz 1.3.3 Sei d die Raumdimension. Sei p = 2 für d 3, p > d 2 für d 4 und V L p loc,unif (Rd ). Dann ist V als Multiplikations-Operator auf L 2 (R d ) infinitesimal -beschränkt. Die dimensionsabhängigie Wahl des Exponenten in L p wird häufiger vorkommen, deshalb wählen wir folgende Konvention. Die Schreibweise p = p(d) bedeutet, daß p eine Funktion von d ist, welche die Ungleichung 2 falls d 3, p(d) (1.9) > d/2 falls d 4, erfüllt. Uns interessiert, unter welchen Voraussetzungen an das Einzelplatz-Potential u und die Kopplungskonstanten ω k, k Z d Satz 1.3.1 auf das Legierungs- Potential angewandt werden kann. Für u L p loc mit p = p(d), welches kompakten Träger besitzt oder im L p -Sinne exponentiell abfällt im Unendlichen, und beschränkte Kopplungskonstanten ω k M, k Z d, rechnet man V ω L p loc,unif (Rd ) leicht nach. Insbesondere stellt man fest, daß die relative -Schranke unabhängig von ω gewählt werden kann.
16 Kapitel 1. Zufällige Schrödinger-Operatoren Weitere Untersuchungen zur Selbstadjungiertheit von Legierungs-Modellen findet man in [Kir81, KM83b]. 1.3.3 Randbedingungen Falls man einen Schrödinger-Operator auf einen offenen Würfel Λ R d einschränkt, sind Randbedingungen notwendig, um einen selbstadjungierten Operator zu definieren. D.h. ein und derselbe Differentialausdruck kann verschiedenen selbstadjungierten Operatoren entsprechen, je nachdem, mit welchem Definitionsbereich man ihn versieht. Den Laplace-Operator Λ,D mit Dirichlet- Randbedingungen bekommt man, indem man C0 (Λ) in der Sobolev -Norm von W 2,2 (Λ) abschließt und D( Λ,D ) := C 0 (Λ)W 2,2 als Definitionsbereich von Λ,D wählt. Sei C N = {f C (Λ) n f = 0 auf dem Rand von Λ, bis auf die Kanten }, wobei n die Normalenableitung auf dem Rand bezeichnet. Dann definieren wir den Neumann-Laplace-Operator Λ,N mit dem Definitionsbereich D( Λ,N ) := C N (Λ) W 2,2. Sei L die Kantenlänge des Würfels Λ, T Lei f(x) = f(x Le i ) die Translation um L in die i-te Koordinatenrichtung und C per = { f Λ f C (R d ), T Lei f = f, i = 1,..., d}. Den Laplace-Operator mit periodischen Randbedingungen versieht man mit dem Definitionsbereich D( Λ,per ) := W 2,2 per := C per (Λ) W 2,2. Eleganter kann man die Randbedingungen mit Hilfe von quadratischen Formen definieren, siehe den Anhang von [Sto]. In Abschnitt XIII.15 von [RS78] werden diese beiden Möglichkeiten der Definition von Randbedingungen miteinander verglichen. Simon legt in dem Buch [Sim71] die Theorie der Schrödinger- Operatoren im Sinne der quadratischen Formen dar. Alle drei vorgestellten Typen von Randbedingungen machen den Laplace Λ,, ( = D, N oder per) zu einem selbstadjungierten Operator. Falls man einen zusätzlichen Potentialterm betrachtet, kann man die Sätze 1.3.1 und 1.3.3 anwenden, um zu zeigen, daß der resultierende Schrödingeroperator selbstadjungiert ist. Die relative -Schranke der Legierungs-Potentiale ist unabhängig
1.3. Mathematische Grundlagen 17 von der Art der Randbedingungen, von der Konfiguration ω Ω der Kopplungskonstanten und von der Kantenlänge L N des Würfels, auf den man den Laplace-Operator betrachtet. Die Einschränkung eines Schrödinger-Operators H = + V auf einen Würfel Λ L bezeichnen wir mit H L,, wobei {D, N, per} für Dirichlet-, Neumann- oder periodische Randbedingungen steht. Die oben betrachteten selbstadjungierten Operatoren auf Λ haben eine kompakte Resolvente und demnach diskretes Spektrum ohne Häufungspunkte im Endlichen. Aus der Definition der Randbedingungen im Formensinne ergeben sich die Ungleichungen Λ,N Λ,per Λ,D und daraus nach dem Min-Max-Prinzip (XIII.1 in [RS78]) die Anordnung der Eigenwerte E n ( Λ,N ) E n ( Λ,per ) E n ( Λ,D ), n N unter Beachtung der Vielfachheit. Den diskreten Laplace- oder Schrödinger-Operator kann man ebenfalls auf eine Teilmenge seines ursprünglichen Konfigurationsraums Z d einschränken. Sei Λ = Λ Z d. Die Einschränkung von h 0 = disc auf l 2 ( Λ) ist gegeben durch [h Λ 0 f] n = 2d f n m Λ, m n =1 f m für f l 2 ( Λ), n Λ. Weitere Informationen über Randbedingungen bei Operatoren auf l 2 ( Λ) findet man in [Sim87]. 1.3.4 Selbstmittelnde Größen Die mathematische Rechtfertigung, eine zufällige Familie von Schrödinger-Operatoren als ein einheitliches Objekt zu untersuchen, und nicht jedes Mitglied einzeln, ist das Phänomen der Selbstmittelung. So bezeichnet man die Tatsachen, daß gewisse Größen, wie z.b. das Spektrum, fast allen Operatoren aus der Familie gemeinsam ist. Daß auf einer Menge vom Maß Null Ausnahmen auftreten können, entspricht der Natur der wahrscheinlichkeitstheoretischen Beweise und dem physikalischen Standpunkt, daß Konfigurationen des Systems, welche Nullmengen entsprechen, in der Natur nicht vorkommen. Dies hat zur Folge, daß man für ein konkretes Element aus der Familie das Spektrum nicht ohne weiteres angeben kann, obwohl man es für die Familie fast sicher kennt. Dies kann man am Beispiel der periodischen Operatoren erläutern, welche besonders einfache Repräsentanten einer Familie von
18 Kapitel 1. Zufällige Schrödinger-Operatoren Schrödinger-Operatoren vom Anderson-Typ sind. Diese besitzen allerdings spezielle Symmetrien, welche sie von den anderen Operatoren unterscheiden. Sie bilden eine Nullmenge und können ein anderes Spektrum als die anderen Mitglieder der Operatorfamilie haben, sowohl als Menge als auch von der Stetigkeit des Maßes her. Unter unseren Voraussetzungen an das Legierungs- (1.1) und Anderson- Modell (1.4) besagen Resultate aus der allgemeinen Theorie der zufälligen Schrödinger-Operatoren, daß eine Teilmenge Σ der reellen Zahlen existiert mit σ(h ω ) = Σ für fast alle ω Ω. In demselben Sinne sind das diskrete σ disc (H ω ), wesentliche σ ess (H ω ), stetige σ c (H ω ), singuläre σ s (H ω ), absolutstetige σ ac (H ω ), singulärstetige σ sc (H ω ) und das reine Punktspektrum σ pp (H ω ) Mengen, die fast sicher vom Zufall ω Ω unabhängig sind. Die Beweise findet man in den Originalarbeiten [Pas80, KS80, KM82b, KM82c] oder den Monographien [CL90, PF92]. Falls wir von dem Spektrum der Operatorfamilie H ω sprechen, meinen wir immer die Menge Σ R mit der σ(h ω ) fast sicher übereinstimmt. Die Definition der einzelnen Spektralarten findet man in Funktionalanalysis-Büchern [Wer95, Wei80, RS80]. Die Resolventenmenge R \ σ(h) bezeichnen wir mit ρ(h). Wir gehen nicht auf Aussagen über die Meßbarkeit und Ergodizität der zufälligen Schrödinger-Operatoren ein. Diese bilden die Grundlage für sämtliche Aussagen über die Selbstmittelungs-Eigenschaften von Operatorfamilien. Der interessiert Leser findet diesbezügliche Informationen in 6 der Dissertation [Kir81] und in den Lehrbuchtexten [Kir89, CL90] Ein weiteres Beispiel für eine selbstmittelnde Größe ist die integrierte Zustandsdichte. Auf einem endlichen Würfel Λ L definiert man sie durch E i (H L,D ω N L,D ω (E) := = 1 Λ L #{i E i(hω L,D ) < E} (1.10) 1 ( ) L,D TrPω ], E[. Λ L ) bezeichnet den i-ten Dirichlet-Eigenwert von Hω L,D. Die Eigenwerte sind in aufsteigender Reihenfolge inklusive der Vielfachheiten numeriert. P L,D ω (], E[) ist der Spektralprojektor auf das Energieintervall ], E[ und das Lebesguemaß im R d. Für das Legierungs- und Anderson-Modell existiert der thermodynamische Limes N(E) := lim L N L,D ω (E) (1.11) für fast alle ω Ω und ist von ω unabhängig. Die Konstruktion der integrierten Zustandsdichte auf dem endlichen Würfel mit Neumann Randbedingungen
1.3. Mathematische Grundlagen 19 N L,N ω liefert dieselbe Funktion N im Limes L, siehe [KM82a]. Überdies kann man in diesem Fall die integrierte Zustandsdichte auf ganz R d als Infimum schreiben: N(E) = inf L N N L,N ω (E) für fast alle ω Ω. (1.12) Dagegen gilt für N L,D ω mit Dirichlet-Randbedingungen N(E) = sup Nω L,D (E) für fast alle ω Ω. (1.13) L N Nicht alle spektralen Größen sind selbstmittelnd. So hängen z.b. die Eigenwerte und Eigenfunktionen hochgradig vom Zufall ab [CL90]. Man beachte, daß σ pp der Abschluß der Menge der Eigenwerte ist. Nachdem feststeht, daß das Spektrum und die integrierte Zustandsdichte nicht vom Zufall abhängen, d.h. Charakteristiken der gesamten Familie {H ω, ω Ω} sind, möchte man weitere Details über sie wissen: 1. Kann man in gewissen Energiebereichen den Spektraltyp von σ(h ω ) bestimmen? 2. Was weiß man über die Regularität der integrierten Zustandsdichte, spezieller: ist N( ) Lipschitz-stetig? In diesem Fall existiert nämlich fast überall ihre Ableitung, welche man Zustandsdichte nennt. 3. Kann man etwas über die Asymptotik der integrierten Zustandsdichte sagen? Besonders interessant ist das Verhalten von N in der Nähe der Bandkanten, d.h. der spektralen Ränder. Mit den Fragen 1 und 2 beschäftigen wir uns in der gesamten vorliegenden Arbeit, konkrete Aussagen machen wir in den Theoremen 2.1.4 und 2.1.12. Auf Frage 3 wird insbesondere in Theorem 3.1.2 und in den Abschnitten 3.2 und 5.1 eingegangen.
20 Kapitel 1. Zufällige Schrödinger-Operatoren
Kapitel 2 Resultate zur Lokalisierung Im ersten Abschnitt dieses Kapitels führen wir die in dieser Arbeit erzielten Ergebnisse auf. Sie beruhen auf den Beweisen in den Kapiteln 3 bis 5 und dem abstrakten Lokalisierungs-Theorem in Abschnitt 2.2. Der letzte Abschnitt dieses Kapitels ist der Diskussion der bisherigen Ergebnisse zur Lokalisierung gewidmet, sowie ihrem Bezug zu den hier vorgestellten neuen Resultaten. 2.1 Neue Resultate Die im Weiteren vorgestellten Ergebnisse betreffen das Spektrum eines periodischen Schrödinger-Operators H 0, welcher durch ein Legierungs-Potential V ω gestört wird. Satz 2.1.19 bezieht sich auf das diskrete Analogon dieses Operators, das Anderson-Modell. Die Resultate gliedern sich in zwei Gruppen: die auf Satz 2.1.9 beruhenden Ergebnisse (2.1.4 bis 2.1.8) zur Lokalisierung an inneren spektralen Kanten; sowie die Resultate 2.1.10 bis 2.1.19, welche indefinite Legierungs-Potentiale betreffen und auf der neuen Wegner-Abschätzung 2.1.12 basieren. Aus Theorem 2.1.12 folgt zudem die Existenz der Zustandsdichte. Wir legen die Voraussetzungen an den deterministischen Teil H 0 und den zufälligen Teil V ω des Schrödinger-Operators fest. In vielen Fällen sind sie restriktiver als nötig, um die Aussagen verständlicher zu halten. Sofern die Beweise für allgemeineren Fälle gelten, wird dies in nachfolgenden Bemerkungen erwähnt. Verallgemeinerungen, die noch zusätzliche Arbeit erfordern, werden in Kapitel 6 diskutiert. Innerhalb dieses Abschnitts beziehen wir uns auf die Annahmen nur mit den Großbuchstaben A, B,... Definition 2.1.1 Sei H ein selbstadjungierter Operator. Eine Energie E σ(h) heißt untere spektrale Kante oder unterer spektraler Rand von H, falls ein r > 0 existiert 21
22 Kapitel 2. Resultate zur Lokalisierung so, daß ]E r, E[ ρ(h), [E, E + r] σ(h). (2.1) Unterhalb von E befindet sich die spektrale Lücke ]E r, E[. Sie besitzt mindestens die Länge r. Entsprechend definiert man eine obere spektrale Kante. Wenn H ein periodischer Schrödinger-Operator ist, nennen wir die spektralen Ränder auch Bandkanten. Annahme 2.1.A (Allgemeine Voraussetzungen an H ω = H 0 + V ω ) (i) Periodischer Operator. Der Operator H 0 = + V 0 setzt sich zusammen aus dem negativen Laplace-Operator = d j=1 2 auf R d x 2 j und einem reellen, Z d -periodischen Potential V 0 L p loc (Rd ). Wie in (1.9) erklärt, hängt der zulässige Exponent p = p(d) von der Raumdimension d ab. (ii) Legierungs-Potential. Die zufällige Störung ist ein Legierungs-Potential V ω (x) := k Z d ω k u(x k). (2.2) Die ω k, k Z d heißen zufällige Kopplungskonstanten. Es handelt sich um unabhängige, identisch verteilte, reellwertige Zufallsvariablen auf dem Wahrscheinlichkeitsraum (R, B(R), µ). Das Maß µ ist absolutstetig bezüglich des Lebesguemaßes mit einer Dichte f L (R) und suppf = [0, ω + ]. (2.3) Man faßt ω = {ω k } k Z d als Element des Wahrscheinlichkeitsraumes (Ω, F, P) auf, vgl. (1.3). Das Einzelplatz-Potential u: R d R hat kompakten Träger und ist aus L p (R d ), p = p(d). Annahme 2.1.B (Voraussetzungen bei inneren spektralen Rändern) (i) Semidefinites Potential. Das Einzelplatz-Potential besitzt die charakteristische Funktion einer offenen Menge als untere Schranke. Ohne Einschränkung kann man dann annehmen L > 0 : u χ ΛL Λ L := {x x L/2}. (2.4) (ii) Regularität der Floquet-Extrema. Die Energie E R ist eine untere, Floquet-reguläre spektrale Kante des periodischen Operators H 0. Dies bedeutet, daß alle Floquet-Eigenwerte, die den Wert E annehmen, dort als Funktion des Quasi-Impulses eine positiv definite Hesse-Matrix aufweisen. Für die präzise Definition siehe 3.3.1.
2.1. Neue Resultate 23 Bemerkung 2.1.2 Die Annahme, daß die Zufallsvariablen ω k nur nicht-negative Werte annehmen, ist keine Einschränkung. Falls der Wertebereich von ω k ein beliebiges Intervall [ω, ω + ] ist, kann man das Potential umschreiben V 0 + V ω = V 0 + ω u( k) + (ω k ω ) u( k) (2.5) k Z d k Z d =: Ṽ0 + V ω. (2.6) Man hat nun ein modifiziertes Z d -periodisches Potential Ṽ0 und die neuen Kopplungskonstanten ω k ω nehmen nur nicht-negative Werte an. Falls das Einzelplatz-Potential nur u tχ ΛL, L > 0 (2.7) für ein t ]0, 1[ erfüllt, kann man diesen Fall auf (2.4) zurückführen. Dabei benutzt man eine Umskalierung. Sei ω k = tω k k und ũ = 1 t u. Dann folgt ũ χ ΛL und ω k ũ( k) = ω k u( k). Annahme 2.1.C (Voraussetzungen für indefinite Potentiale) (i) Einzelplatz-Potential mit verallgemeinerter Treppenform. Das Einzelplatz-Potential hat die Form: u(x) := α l w(x l). (2.8) l Γ Dabei ist Γ eine endliche Teilmenge von Z d und w L p (R d ), p = p(d) mit t > 0 : w tχ 0, supp w kompakt. (2.9) χ 0 bezeichnet die charakteristische Funktion von [0, 1[ d. Der Faltungsvektor α = {α l, l Γ} erfüllt die Bedingungen α := α l < α 0 0. (2.10) l 0 Insbesondere kann u das Vorzeichen wechseln. Die Bedingung 2.10 bedeutet, daß das Einzelplatz-Potential in der Nähe eines Gitterplatzes konzentriert ist. (ii) Differenzierbare Dichte. Die Dichte f der zufälligen Kopplungskonstanten ist aus W 1,1 (R).
24 Kapitel 2. Resultate zur Lokalisierung Bemerkung 2.1.3 Wegen Bemerkung 2.1.2 können wir (2.9) auf den Fall w χ 0, supp w kompakt (2.11) zurückführen. Ebenso kann man ohne Einschränkung statt (2.10) α 0 = 1 und α = α l < 1. (2.12) l 0 annehmen. Dazu setzt man Für ũ := l Γ α l w( l) folgt α l := α l α 0 l Γ und ω k := α 0 ω k k Z d. α 0 = 1, α = l 0 α l α 0 = α α 0 < 1 und ω k ũ(x k) = α 0 ω k l Γ α l α 0 w(x l k) = ω k u(x k). Damit haben wir das Legierungs-Potential in der Form k ω kũ( k) geschrieben, an der man sieht, daß die Bedingung (2.12) erfüllt ist. Falls ein anderer Koeffizient α l0 der Ungleichung l l 0 α l < α l0 0 genügt, kann man durch eine Umindizierung (2.10) erreichen. Annahme 2.1.D (Spiegelsymmetrie des periodischen Potentials) Das periodische Potential V 0 ist symmetrisch bezüglich der Spiegelungen an den Koordinatenachsen. D.h. die Abbildung (x 1,..., x i,..., x d ) (x 1,..., x i,..., x d ) läßt für jedes i = 1,..., d das Potential V 0 invariant. Annahme 2.1.E (Abfall der Dichte an ihren Rändern) Es existiert ein τ > d/2, so daß: ɛ 0 f(x) dx ɛ τ sowie ω+ ω + ɛ f(x) dx ɛ τ (2.13) für genügend kleine ɛ.
2.1. Neue Resultate 25 Das Hauptresultat zur Existenz von reinem Punktspektrum an inneren, unteren spektralen Rändern ist folgendes Theorem 2.1.4 Sei H ω = H 0 + V ω ein zufälliger Schrödinger-Operator und E sei eine untere spektrale Kante sowohl von H 0 als auch von H ω. Die Annahmen A und B seien erfüllt. Dann existiert ein r > 0, so daß [E, E + r] σ pp (H ω ) und [E, E + r] σ c (H ω ) = (2.14) für fast alle ω Ω gilt. Die Eigenfunktionen zu Eigenwerten in [E, E + r] fallen fast sicher exponentiell ab. Unter dem exponentiellem Abfall einer Funktion φ verstehen wir, daß mit geeigneten Konstanten 0 < c, C < φ(x) Ce c x x R d gilt. Wir nennen [E, E +r], oder genauer σ(h ω ) [E, E +r] das Lokalisierungs- Intervall. Bemerkung 2.1.5 Sei E ein unterer spektraler Rand von H 0 und V ω ein nicht-negatives Störpotential. Aus den Eigenschaften von f folgt, daß E auch eine Kante von H 0 + V ω bleibt, falls V ω ein kleine Störung von H 0 ist. Siehe dazu den Abschnitt 2 von [KSS98b]. Es reicht z.b, daß die Norm von V ω kleiner ist als die Länge der spektralen Lücke, an der sich E befindet. Die Korollare 2.1.6 und 2.1.8 folgen aus Theorem 2.1.4. Sie betreffen Situationen, in denen die Regularität der Minima der Floquet-Eigenwerte bekannt ist. Korollar 2.1.6 Sei die Raumdimension d = 1 oder 2 und E eine untere spektrale Kante sowohl von H 0 als auch von H ω. Falls H ω die Bedingungen A und B (i) erfüllt, existiert ein r > 0, so daß fast sicher (2.14) gilt und die zu Eigenwerten im Intervall [E, E + r] gehörende Eigenfunktionen fast sicher exponentiell abfallen. Bemerkung 2.1.7 Für eindimensionale Schrödinger-Operatoren ist bekannt, daß die Floquet-Eigenwerte nahe der Spektralkanten analytisch und daß alle Kanten Floquetregulär sind, siehe XIII.16 in [RS78] und [Eas73]. Daher ist Theorem 2.1.4 sofort anwendbar. Im Fall der Raumdimension d = 2 ist es Klopp und Wolff [KW00] gelungen, auch ohne die Annahme der Regularität der Floquet Eigenwerte (verallgemeinerte) Lifschitz-Singularitäten nachzuweisen, vgl. Definition
26 Kapitel 2. Resultate zur Lokalisierung 3.1.1 und Bemerkung 3.6.9. In diesem Fall muß man den Beweis im Abschnitt 3.6 leicht modifizieren (Bemerkung 3.6.9). Wir wenden uns dem Fall höherer Dimensionen zu. Für beliebige d kann man nachweisen, daß Lokalisierung an (unteren) spektralen Rändern ein generisches Phänomen ist. Damit meinen wir, daß die Menge der Potentiale und Bandkanten, bei denen Lokalisierung auftritt, offen und dicht in einem geeigneten Topologischen Raum ist. Dies ist ein aktuelles Resultat von Klopp und Ralston [KR00]. Aus deren Theorem 0.1 und unserem Theorem 2.1.4 folgt Korollar 2.1.8. Sei P die Menge der beschränkten, Z d -periodischen Potentiale. Sei E(V ) eine untere spektrale Kante von + V, V P. Aus den Betrachtungen in Abschnitt 2 von [KSS98b] folgt, daß E(V ) stetig in V P ist. Korollar 2.1.8 Seien H 0 = + V, V P, V ω ein Legierungs-Potential und E(V ) eine untere Bandkante, die nach der Perturbation durch V ω eine spektrale Kante von H ω = + V + V ω bleibt. Seien die Annahmen A und B (i) erfüllt. Dann ergibt sich die Fallunterscheidung: Falls ein r(v, E(V )) = r > 0 existiert, so daß [E, E + r] σ pp (H ω ) und [E, E + r] σ c (H ω ) =, für fast alle ω Ω (2.15) dann gilt diese Eigenschaft auch in einer -Umgebung des Potentials V, mit entsprechender Bandkante E(V ). 1 Andernfalls existiert für jedes ɛ > 0 ein V ɛ P mit V V ɛ < ɛ, so daß für H ω := + V ɛ + V ω (2.15) gilt, mit entsprechender, eventuell verschobener, Bandkante E(V ɛ ). Die Aussage (2.15) läßt sich durch den Zusatz verstärken, daß die Eigenfunktionen zu Eigenwerten in [E, E + r] fast sicher exponentiell abfallen. Theorem 2.1.4 und damit die beiden Korollare 2.1.8 und 2.1.6 beruhen auf folgender Abschätzung für die Wahrscheinlichkeit, in der Nähe von spektralen Rändern Eigenwerte des restringierten Schrödinger-Operators anzutreffen. 1 Um genau zu sein, muß Bedingung (2.15) durch und E(V ) ist ein Floquet-regulärer spektraler Rand von H 0 ergänzt werden. Ansonsten könnte es sich bei E(V ) um eine spektrale Kante handeln, an der Lokalisierung vorkommt, die aber nicht Floquet-regulär ist. Dann könnte das Potential V am Rand der Menge der Potentiale liegen, bei denen nach der zufälligen Störung V ω Lokalisierung in einer Umgebung von E(V ) auftritt.
2.1. Neue Resultate 27 Satz 2.1.9 Sei E eine untere spektrale Kante sowohl von H 0 als auch von H ω. Unter den Annahmen A und B gilt für alle q > 0: Es existiert eine Skala l 0 := l 0 (q) N, so daß für alle l l 0 P{ω σ(hω l,per ) [E, E + l 1 2 [ } l q (2.16) gilt. Hier bezeichnet Hω l,per die Restriktion von H ω auf den Würfel Λ l mit periodischen Randbedingungen. Die Aussage von Satz 2.1.9 nennt man Anfangsskalen- Bedingung oder Anfangsskalen-Abschätzung, da man mit ihr den Induktionsanfang für den Beweis der Lokalisierung herleitet, siehe Theorem 2.2.11. Wir wenden uns den Resultaten über Legierungs-Modelle mit indefiniten Einzelplatz-Potentialen zu. Theorem 2.1.10 Erfülle H ω die Annahmen A, C und D und sei E = inf σ(h ω ). Dann existieren ɛ, r > 0, so daß für Einzelplatz-Potentiale mit α l <0 α l ɛ gilt: [E, E + r] σ pp (H ω ) und ], E + r] σ c (H ω ) = für fast alle ω. Die Eigenfunktionen zu Eigenwerten aus dem Intervall ], E + r] fallen fast sicher exponentiell ab. Theorem 2.1.11 Seien die Annahmen A, C und E an H ω erfüllt und sei E eine spektrale Kante von H ω. Dann existieren ɛ, r > 0, so daß für Einzelplatz-Potentiale mit α l <0 α l ɛ gilt: σ(h ω ) ]E r, E+r] σ pp (H ω ) und ]E r, E+r] σ c (H ω ) = (2.17) für fast alle ω und die Eigenfunktionen zu Eigenwerten aus dem Intervall ]E r, E + r] fallen fast sicher exponentiell ab. Diese letzten beiden Resultate beruhen auf Theorem 2.1.12 Erfülle H ω die Annahmen A und C. Sei H l ω die Einschränkung von H ω auf den Würfel Λ l mit Dirichlet-, Neumann- oder periodischen Randbedingungen und Pω(I) l der Spektralprojektor von Hω l auf das Energieintervall I. Dann gilt { [ ]} E Tr P (I) l C W l d I (2.18) für alle Skalen l N und alle Energieintervalle I. Hierbei bezeichnet Tr die Spur eines Operators und E den Erwartungswert auf dem Raum (Ω, P).
28 Kapitel 2. Resultate zur Lokalisierung Korollar 2.1.13 Theorem 2.1.12 behält seine Gültigkeit, falls man auf den kompakten Träger von w verzichtet. Es reicht, wenn w im Unendlichen exponentiell abfällt. Die Dichte f muß nicht ein kompaktes Intervall als Träger besitzen, sondern kann eine beliebige Funktion aus W 1,1 (R) sein. Bemerkung 2.1.14 Sei I = [E 1, E 2 ]. Dann ist die Wegner-Konstante auf der rechten Seite von (2.18) für l 2N gegeben durch Dabei ist C Tr = Tr e H 0,0 C W (E 2 ) := e E 2 C Tr f 1 α ld E 2 E 1 und H 0,0 die Neumann-Einschränkung des periodischen Operators auf den Einheitswürfel ]0, 1[ d. Die Eigenschaften des Einzelplatz- Potentials gehen durch α in die Abschätzung ein, vgl. (2.12). Insbesondere hängt C W monoton von E 2 ab und kann fest gewählt werden, falls man E 1 und E 2 nur in einem halbbeschränkten Intervall ], E] variieren läßt. Folgendes Korollar beinhaltet zwei Aussagen, die Theorem 2.1.12 impliziert. Die erste betrifft die Existenz der Zustandsdichte, die zweite geht in den Beweis der Lokalisierungs-Theoreme 2.1.10 und 2.1.11 ein. Korollar 2.1.15 1. Die integrierte Zustandsdichte von H ω ist Lipschitz-stetig. Die Ableitung dn(e)/de existiert für fast alle E. Sie wird Zustandsdichte genannt. 2. Es gilt die schwache Wegner-Abschätzung P{ω d(σ(h l ω), E) η} 2 C W (E + η) η Λ. (2.19) Oft wird auch die Ungleichung (2.18) Wegner-Abschätzung genannt. Sie ist eine etwas stärkere Aussage als Punkt 2 von Korollar 2.1.15. Dies erklärt unseren Sprachgebrauch. Bemerkung 2.1.16 Man bemerke, daß l d = Λ l ist, d.h. daß die Abschätzung linear im Volumen des Konfigurationsraumes ist. Aussage 1 von Korollar 2.1.15 gilt, weil nach der Normierung mit Λ l 1 die rechte Seite von (2.18) nicht mehr vom Volumen abhängt. Somit gilt auch nach dem Grenzübergang l die obere Schranke C W I. Die zweite Aussage folgt aus der Čebyšev-Ungleichung: { [ ]} P{ω d(σ(hω), l E) η} E Tr P (I) l, (2.20) falls I := [E η, E + η].
2.1. Neue Resultate 29 Um aufzuzeigen, daß für die Wegner-Abschätzung die Bedingungen (2.10) und C(ii) aufgeweicht werden können, führen wir noch folgenden Satz an. Satz 2.1.17 Seien die Annahmen A und (2.8) erfüllt. Sei e 1 := (1, 0,..., 0) Z d, α e1 = 1 und α 0 = 1. Für k 0, k e 1 sei der Koeffizient α k gleich Null. Die Dichte f entspreche einer Gleichverteilung f = ω+ 1 χ [0,ω + ] oder sei aus W 1,1 (R). Dann gilt: { [ ]} E Tr P (I) l C W l 2d I (2.21) Bemerkung 2.1.18 Ein weiteres Beispiel eines Einzelplatz-Potentials, für welches die Abschätzung (2.21) in Verbindung mit einer Dichte f W 1,1 gilt, ist u = χ (0,...,0) + χ ( 1, 1,0,...,0) χ ( 1,0,...,0) χ (0, 1,0,...,0), (2.22) welches dem Faltungsvektor mit den Komponenten α 0 = α e1 e 2 = 1, α e1 = α e2 = 1 entspricht. Einige der obigen Resultate kann man auf zufällige Operatoren auf l 2 (Z d ) übertragen. Wir formulieren ein Ergebnis für das Anderson-Modell mit indefiniten Potentialen. Annahme 2.1.F (an das Anderson-Modell h ω = h 0 + v ω ) (i) Diskreter Laplace-Operator. Sei h 0 auf φ l 2 (Z d ) definiert durch: (h 0 φ) k = φ k+j, k Z d. (2.23) j =1 (ii) Zufälliges Potential. Das Anderson Potential ist eine zufällige Diagonalmatrix und wirkt auf φ l 2 (Z d ) durch: (v ω φ) i := ω k α l δ(i k l) φ i = α i k ω k φ i. (2.24) k Z d k Z d l Γ Wir nennen u i := l Γ α l δ(i l) Einzelplatz-Potential. Es soll α 0 = 1 und α := α l < 1 (2.25) l 0 erfüllen. Die Kopplungskonstanten ω k, k Z d sind unabhängig, identisch verteilt mit Dichte f W 1,1 (R).
30 Kapitel 2. Resultate zur Lokalisierung Theorem 2.1.19 Erfülle h ω die Annahmen F. Sei h l ω die Einschränkung von h ω auf den Würfel Λ l und P l ω(i) der Spektralprojektor von h l ω auf das Energie-Intervall I. Dann gilt für alle Skalen l N und alle Energie-Intervalle I. E { [ ]} Tr P (I) l C W l d I (2.26) Auch die Aussagen von Korollar 2.1.15 und Satz 2.1.17 sind auf das diskrete Modell übertragbar, vgl. Unterabschnitt 4.6.2. Im nächsten Abschnitt 2.2 beschreiben wir in Bemerkung 2.2.12, wie man Theorem 2.1.19 nutzen kann, um zu den Theoremen 2.1.10 und 2.1.11 analoge Lokalisierungs-Resultate zu beweisen. 2.2 Allgemeine Theoreme Theorem 2.1.9 zur Anfangsskalen-Abschätzung und Theorem 2.1.12 zur Wegner- Abschätzung führen mit Hilfe der Multiskalen-Analyse zum Beweis der Existenz von reinem Punktspektrum, siehe Theorem 2.2.11 und Bemerkung 2.2.12. Da die Multiskalen-Analyse für zufällige Operatoren auf L 2 (R d ) eine aufwendige, aber mittlerweile gut verstandene Prozedur ist, skizzieren wir nur die wesentlichen Schritte. Eine bis ins Detail ausgearbeitete Darstellung findet man in dem Buch [Sto] von Stollmann. Alternative Quellen sind [MH84, CH94, Fis96, Ves96] und [KSS98b]. Sei H ω = +V 0 +V ω ein zufälliger Schrödinger-Operator, wobei V 0 L p (R d ), p = p(d) ein Z d -periodisches Potential und V ω (x) = ω k u(x k) k Z d ein Legierungs-Potential ist. Die Kopplungskonstanten ω k, k Z d seien unabhängig und identisch verteilt und das Einzelplatz-Potential u L p (R d ) habe kompakten Träger. Wir stellen die Combes-Thomas Abschätzung vor, welches es erlaubt, aus einer Normabschätzung der Resolventen viel feinere Informationen über den Abfall der entsprechenden Greenschen Funktion in den Raumkoordinaten zu bekommen. Proposition 2.2.1 Sei Λ ein Würfel und C V := sup x,ω χ Λ+x V ω p <, p = p(d) und R > 0. Dann existieren Konstanten c i (C V, R), i = 1, 2, so daß für Dirichlet-, Neumann- oder periodische Randbedingungen ( = D, N, per) die beiden Bedingungen
2.2. Allgemeine Theoreme 31 (a) Seien A, B Teilmengen des Würfels Λ l mit dem Abstand d(a, B) = δ > 0 und der Eigenschaft B Λ l ɛ für ein festes ɛ > 0. (b) Sei E ]E 1, E 2 [ ρ(h l, ω ) ] R, R[ und r = d(e, ]E 1, E 2 [ c ) > 0. die exponentielle Schranke χ A (Hω l, E) 1 χ B c 1 r e c 2δ E2 E 1 r (2.27) implizieren. ]E 1, E 2 [ c bezeichnet das Komplement der Menge ]E 1, E 2 [. Falls das Intervall ]E 1, E 2 [ festgelegt ist, bezeichnen wir mit c 3 die Konstante c 2 E 1 E 2. Dieses Resultat wurde von Barbaroux, Combes und Hislop in [BCH97] bewiesen und bildet eine Verschärfung der Abschätzungen in [CT73]. Die Formulierung der Proposition folgt der aus Abschnitt 2.4 von [Sto] bzw. dem Anhang von [KSS98b]. Bemerkung 2.2.2 Proposition 2.2.1 gibt einen Einblick 1. an welcher Stelle der exponentielle Abfall der Greenschen Funktion der Resolvente bzw. der Eigenfunktionen ins Spiel kommt. Dieses Verhalten ist ja der Anfangsskalen-Abschätzung von Satz 2.1.9 nicht anzusehen, aber im Lokalisierungs-Theorem 2.2.11 enthalten. 2. in den Zusammenhang zwischen der Längenskala l und der Energieskala r = d(σ(h L ω ), E). Man beachte, daß r l 2 notwendig ist, damit die Ungleichung (2.27) überhaupt einen exponentiellen Abfall beschreibt. Für r l 2 würde wegen d(a, B) l für den Exponenten δ r 1 folgen. Anhand dieser Überlegungen zur Wahl der Skalen wird klar, daß die richtige gegenseitige Abhängigkeit der Parameter eine entscheidende Rolle für unsere Überlegungen spielt. Leider führt dies dazu, daß die Formulierung der folgenden Propositionen etwas technisch wirkt. Man sollte sich davon nicht abschrecken lassen und beim ersten Lesen vor allem auf die qualitativen Eigenschaften wie exponentieller Abfall, kleine Wahrscheinlichkeit in Abhängigkeit von l usw. achten. Definition 2.2.3 Für x R d, l N und Λ = Λ l + x = {y R d y x l 2 } setzen wir Λ in := Λ l/3 + x Λ aus := Λ l 2 + x